DE69736103T2

DE69736103T2 - Akustooptischer abstimmbarer Filter

Info

Publication number: DE69736103T2
Application number: DE69736103T
Authority: DE
Inventors: c/o Kyoto Daiichi Kexin Minami-ku Kyoto-shi Xu; c/o Kyoto Daiichi Hiroshi Minami-ku Kyoto-shi Yamamoto; Bin Nan-Kai District 3001932 Xue
Original assignee: Arkray Inc
Current assignee: Arkray Inc
Priority date: 1996-12-25
Filing date: 1997-12-20
Publication date: 2007-01-11
Anticipated expiration: 2017-12-21
Also published as: JPH10186421A; EP0851267A3; DE69736103D1; CN1111951C; EP0851267B1; EP0851267A2; JP3825112B2; US6014245A; CN1189718A

Description

Die vorliegende Erfindung betrifft einen akustooptischen abstimmbaren Filter, bei dem ein Quellen-Lichtstrahl in einem schiefen Winkel auf die Fläche eines Kristallkörpers auftrifft.
Beschreibung des Stands der Technik
Generell werden Spektroskope, Spektrophotometer und dergleichen in der Spektroskopie verwendet, bei der ein Spektrum durch Messen der Intensität eines Quellen-Lichtstrahls in unterschiedlichen Wellenlängenbereichen erhalten wird. Prismen-Spektroskope und Beugungsgitter-Spektroskope werden in großem Umfang als solche Spektroskope verwendet. Der akustooptische abstimmbare Filter, AOTF abgekürzt, hat sich jedoch in letzter Zeit aufgrund seiner Hochgeschwindigkeitsverarbeitung durchgesetzt. Beim AOTF wird eine Schallwelle auf einen Kristallkörper aus einem uniaxialen Kristallmaterial, wie z.B. einen Tellurdioxid- (TeO₂-) Kristall, aufgebracht. Gleichzeitig wird ein Quellen-Lichtstrahl auf den Kristallkörper gestrahlt, um eine spezielle Wellenlängenkomponente des Quellen-Lichtstrahls als gebeugter Strahl, der in dem Kristallkörper gebeugt worden ist, zu erhalten. Hierbei wird die Wellenlänge des gebeugten Lichts von der Frequenz der aufgebrachten Schallwelle bestimmt, so dass das Spektrum des Quellen-Lichtstrahls durch Variieren der Frequenz der Schallwelle und durch kontinuierliches Messen der Intensität des gebeugten Strahls unter Verwendung eines Photometers erhalten wird.
Die Entwicklungs- und Fortschrittsgeschichte des AOTF verlief in den vergangenen Jahren wie folgt. Ein AOTF des kollinearen Typs wurde zum ersten Mal 1967 für die praktische Anwendung realisiert (R.W. Dixon, IEEE, J. Quantum Electron. QE-3, 85 (1967)). Hierbei ist die Richtung, in der die Schallwelle verläuft, die gleiche wie die Richtung, in der der Lichtstrahl verläuft. Die praktischsten und sinnvollsten AOTFs wurden jedoch erst realisiert, als festgestellt worden war, dass TeO₂ ein fast ideales Kristallmaterial zum Herstellen des AOTF ist (I.C. Chang: Appl. Phys. Lett. 25, 370 (1974)), und es wurde ein AOTF des nichtkollineareren Typs vorgeschlagen. Beim AOTF des nichtkollinearen Typs schneidet die Richtung, in der die Schallwelle verläuft, die Richtung, in der der Lichtstrahl verläuft. In den vergangenen 20 Jahren wurden Hunderte von Patenten und Veröffentlichungen bekannt gemacht, wobei jedoch fast die gesamte Forschungs- und Entwicklungsarbeit auf früheren theoretischen Beiträgen von I.C. Chang, T. Yano und A. Watanabe: Appl. Opt. 15, 2250 (1976) basierte, in denen Impulsanpassungs- und Phasenanpassungs-Bedingungen allgemein akzeptiert sind.
Bei der frühen theoretischen Forschung und Entwicklung waren physikalische Modelle für den AOTF perfekt, die mathematische Analyse hing jedoch immer von Approximationsverfahren ab. 1985 schlug Mo Fuqin in Acta Optica Sinica, 6, 445 (1986) zum ersten Mal eine genaue mathematische Beschreibung der Parallel-Tangens-Bedingung vor. 1987 gab Epikhin in: V.M. Epikhin, F.L. Vizen und L.L. Pal'tsev, Sov. Phys. Tech. Phys. 32, 1149 (1987) ein allgemeines System von Gleichungen an, das genaue Beziehungen zwischen Schallparametern und optischen Parametern repräsentierte. Dies ist einer der bedeutendsten Beiträge zu der AOTF-Konstruktion. 1991 stellte Gass in: P.A. Gass and J.R. Sambles, Opt. Lett. 16, 429 (1991) den Schallwellenvektorwinkel aus keinem besonderen Grund auf –80,23° ein, um optimale Parameter für das System zu berechnen. 1992 folgten Ren Quan et al. in: Acta Optica Sinica, 13, 568 (1993) fast vollständig dem analytischen Verfahren der Gass-Veröffentlichung und stellte den Schallwellenvektorwinkel zum Berechnen eines Parametersatzes für diesen speziellen Schallwellenvektorwinkel auf 105° ein.
Wie oben beschrieben, hat sich der AOTF in den letzten Jahren schnell verbreitet und ist weiterentwickelt worden, es bleibt bei den dem Stand der Technik entsprechenden AOTFs jedoch noch eine Anzahl von Problemen zu lösen. Eines der Probleme stellt sich wie folgt dar.
Bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF wird, wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls niedrig ist oder wenn die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist, die Genauigkeit der Spektrometrie oder die Genauigkeit des letztlich erhaltenen Spektrums gering. Beispielsweise ist es bei der Spektralanalyse zum Messen des Absorptionsspektrums eines Objekts erforderlich, die Intensität des Lichts in einem Wellenlängenbereich, der von dem Objekt absorbiert wird, genau zu messen, die Lichtintensität ist jedoch in dem Wellenlängebereich aufgrund der Absorption häufig gering. Daher bestand das Problem, dass die Genauigkeit der Spektralanalyse bei Verwendung eines AOTF gering wird.
Wenn ein AOTF in einem spektroskopischen System verwendet wird, bei dem das Einfalllicht schwach ist, wird die Empfangs-Winkelöffnung zu einem bedeuten Parameter, der die Genauigkeit der Spektroskopie bestimmt. Da die Empfangs-Winkelöffnung größer wird, kann mehr Einfalllicht gesammelt werden, so dass ein höheres S/R-Verhältnis erhalten werden kann. Wie von Mo Fuqin, Epikhin und anderen vorgeschlagen, ist die Impulserhaltungs-Bedingung oder die Parallel-Tangens-Bedingung bei den in den letzten Jahren angewendeten Techniken zum Bestimmen der Position des Kristallkörpers im AOTF angewendet worden. Bei dem unter Anwendung der Parallel-Tangens-Bedingung konstruierten AOTF kann eine optimale Empfangs-Winkelöffnung erhalten werden. Die Erfinder der vorliegenden Erfindung haben durch allgemeine mathematische Analyse herausgefunden, dass die Empfangs-Winkelöffnung unter der Impulserhaltungs-Bedingung und der Parallel-Tangens-Bedingung ungefähr auf einen Maximalwert eingestellt werden kann. Ferner haben die Erfinder der vorliegenden Erfindung einen optisch äquivalenten Einfallswinkel herausgefunden, bei dem die Wellenlänge des gebeugten ordentlichen Strahls und des gebeugten außerordentlichen Strahls bei einer identischen Schallfrequenz identisch wird. Es besteht jedoch immer noch das Problem, dass die Empfangs-Winkelöffnung nicht groß genug ist, selbst wenn die Empfangs-Winkelöffnung einen optimalen oder maximalen Wert aufweist.
Bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF gemäß JP-A-04 172420 wird bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf eine Fläche des Kristallkörpers auftrifft (Normal-Einfall). Die Merkmale des Oberbegriffs von Anspruch 1 sind aus diesem Dokument bekannt. Es tritt jedoch in dem Kristallkörper ein Teil auf, der für die Ausbreitung der Schallwelle in einem solchen AOTF irrelevant ist. Dieser Teil, der als Nichtbeuge-Teil bezeichnet wird, wird größer, wenn der optische Einfallswinkel, der als der Winkel zwischen der optischen Achse des Kristallkörpers und der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls in dem Kristallkörper definiert ist, auf einen größeren Wert eingestellt ist. Wenn der Kristallkörper in eine derartige Form geschnitten ist, dass der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf die Fläche des Kristallkörpers auftreffen sollte, muss die Form den Teil, in dem sich die Schallwelle ausbreitet, vollständig bedecken, und ferner muss die Fläche des Kristallkörpers rechtwinklig zu der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls verlaufen. Daher wird die Form zwangsläufig größer als die Form des Teils, in dem sich die Schallwelle ausbreitet, so dass es in dem Kristallkörper einen Nichtbeuge-Teil (unproduktiven Teil) gibt, der für die Ausbreitung der Schallwelle irrelevant ist.
Wenn der optische Einfallswinkel auf den Äquivalenz-Einfallswinkel eingestellt ist und die Empfangs-Winkelöffnung auf einen Maximalwert eingestellt ist, wird das Verhältnis des Nichtbeuge-Teils in dem Kristallkörper sehr groß, da der Äquivalenz-Einfallswinkel sehr groß ist (beispielsweise ungefähr 56° bei TeO₂). In diesem Fall verkleinert sich, wenn ein uniaxiales Kristallmaterial mit dem gleichen Volumen wie bei dem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF verwendet wird, der Ausbreitungsteil der Schallwelle. Daher verkürzt sich in diesem Fall die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen, so dass sich die spektrale Auflösung verschlechtert. Wenn die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen in ausreichendem Maße aufrechterhalten wird, vergrößert sich das Volumen des uniaxialen Kristallmaterials, so dass sich die Herstellungskosten des AOTF erhöhen.
Die vorliegende Erfindung ist daher zum Lösen der oben genannten Probleme vorgesehen. Die Aufgabe der Erfindung ist einerseits das Bereitstellen eines AOTF, der eine genau Spektrometrie durchführt, selbst wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls oder die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist. Es ist gleichzeitig Aufgabe der Erfindung, einen AOTF bereitzustellen, bei dem die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen in ausreichendem Maße aufrechterhalten wird, ohne dass sich das Volumen des uniaxialen Kristallmaterials wesentlich vergrößert.
Die Lösung dieser Aufgaben erfolgt mit den Merkmalen des Anspruchs 1.
Ein AOTF weist einen Kristallkörper, der aus einem optisch durchlässigen uniaxialen Kristallmaterial gebildet ist, und eine Schallwellenapplikationsvorrichtung auf, die eine Schallwelle mit beliebiger Wellenlänge auf eine erste Eingangsfläche für Schallwellen des Kristallkörpers aufbringt, derart, dass ein Quellen-Lichtstrahl, der von einer Lichtquelle ausgeht und auf den Kristallkörper auftrifft, die Schallwellenausbreitungsrichtung in dem Kristallkörper des nichtkollinearen Typs derart schneidet, dass der Schallfrequenz entsprechende Wellenlängenkomponenten des einfallenden ordentlichen Strahls und des einfallenden außerordentlichen Strahls in dem Kristallkörper gebeugt werden und jeweils in einen monochromatischen gebeugten außerordentlichen Strahl und einen monochromatischen gebeugten ordentlichen Strahl getrennt werden. Der akustooptische abstimmbare Filter ist derart konfiguriert, dass der Quellen-Lichtstrahl mit einer vorbestimmten Empfangs-Winkelöffnung nichtrechtwinklig in einem vorbestimmten Quellenlicht-Einfallswinkel zwischen mehr als 0° und weniger als 90° auf eine zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft, wobei der Quellenlicht-Einfallswinkel als der Winkel zwischen der über die zweite Kristallfläche verlaufenden Normalen und der Ausbreitungsrichtung der (optischen) Achse des Quellen-Lichtstrahls definiert ist.
Hier ist das uniaxiale Kristallmaterial ein TeO₂-Kristall.
Bei diesem AOTF ist der Quellenlicht-Einfallswinkel auf einen Winkel von größer als 0° und kleiner als 90° eingestellt, so dass der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft. Hierbei wird, wenn der Quellen-Lichtstrahl mit konischer Form und kreisförmigem Querschnitt nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft, der Querschnitt durch Verengen in einer vorbestimmten Richtung elliptisch. Dieses Phänomen wird nachstehend als Strahlverengungsphänomen bezeichnet. Dieses Strahlverengungsphänomen tritt auf, weil der Brechungsindex in der vorbestimmten Richtung und der Brechungsindex in der zu dieser Richtung rechtwinklig verlaufenden Richtung unterschiedlich sind. Das Strahlverengungsphänomen vergrößert sich, wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel größer wird. Das Strahlverengungsphänomen hängt von dem Polarisationszustand und den Wellenlängen des Lichtstrahls sowie dem Quellenlicht-Einfallswinkel ab. Bei Anwendung des Strahlverengungsphänomens kann die Empfangs-Winkelöffnung derart groß sein, dass die Menge an gesammeltem Licht in dem Kristallkörper groß sein kann. Daher kann die Spektrometrie mit hoher Genauigkeit durchgeführt werden, selbst wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls oder die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF wird bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft, so dass, anders als bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei korrekter Einstellung des Quellenlicht-Einfallswinkels ein Nichtbeuge-Teil des Kristallkörpers nicht erforderlich ist, um zu bewirken, dass der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft. Daher kann der Kristallkörper in eine Form geschnitten werden, die der desjenigen Teils, in dem sich die Schallwelle ausbreitet, nahezu gleich ist oder die etwas größer als diese ist. Dieser Teil wird nachstehend als Beugeteil bezeichnet. Daher ist der Nichtbeuge-Teil, das heißt, der unproduktive, für die Ausbreitung der Schallwelle irrelevante Teil, nahezu nichtexistent. Somit kann eine ausreichende Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen ohne wesentliche Vergrößerung des Volumens des verwendeten Kristallmaterials erhalten werden. Daher erhöht sich der Grad an effizienter Nutzung des Kristallmaterials, so dass ein AOTF mit hoher spektraler Auflösung bei niedrigen Kosten erhalten werden kann.
Gemäß von den Erfindern der vorliegenden Erfindung durchgeführten Experimenten und Analysen ist der Quellenlicht-Einfallswinkel auf einen spezifischen Äquivalenzwert oder Äquivalenz-Einfallswinkel eingestellt, bei dem die Wellenlänge des gebeugten ordentlichen Strahls und die Wellenlänge des gebeugten außerordentlichen Strahls bei derselben Schallfrequenz identisch werden (Wellenlängenanpassungsbedingung). Wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel auf den spezifischen Äquivalenzwert eingestellt ist, kann die Empfangs-Winkelöffnung weiter vergrößert werden, so dass sich die Menge an gesammeltem Licht in dem Kristallkörper erhöht und die Genauigkeit der Spektroskopie weiter verbessert wird.
Gemäß von den Erfindern der vorliegenden Erfindung durchgeführten Experimenten und Analysen beträgt der Äquivalenz-Einfallswinkel des AOTF, bei dem ein TeO₂-Kristall verwendet wird, bei rechtwinkligem Einfall ungefähr 56°. Der Äquivalenz-Einfallswinkel hängt jedoch von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen ab. Der Äquivalenz-Einfallswinkel vergrößert sich, wenn sich die Wellenlänge bei einem Wellenlängenbereich von 0,5 μm bis 2,5 μm vergrößert.
Bei dem AOTF, bei dem der Quellenlicht-Einfallswinkel dem Äquivalenzwert entspricht, ist der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers, der als der Winkel zwischen der zu der zweiten Kristallfläche verlaufenden Norma len und der optischen Achse des Kristallkörpers definiert ist, vorzugsweise auf einen vorbestimmten Winkel von beispielsweise 40° eingestellt, bei dem der Äquivalenzwert groß ist und leicht von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen abhängig ist. Auf diese Weise vergrößert sich, wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel auf den Äquivalenzwert eingestellt ist, der Quellenlicht-Einfallswinkel, wenn sich der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers verkleinert. Daher verbessert sich in diesem Fall der Grad an effizienter Nutzung des Strahlverengungsphänomens und des Kristallkörpers. Gleichzeitig vergrößert sich jedoch, wenn sich der Oberflächenwinkel des Kristallkörper verkleinert, die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen. Somit wird es in diesem Fall schwieriger, identische Wellenlängen des gebeugten ordentlichen Strahls und des gebeugten außerordentlichen Strahls zu erzeugen.
Andererseits ist, wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers groß ist, die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen gering. Der Quellenlicht-Einfallswinkel verkleinert sich jedoch in diesem Fall derart, dass sich der Grad an effizienter Nutzung des Strahlverengungsphänomens und des Kristallkörpers verringert.
Mit anderen Worten: wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers zu klein ist, ist es schwierig, den Äquivalenzwert zu erhalten. Wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers zu groß ist, verringert sieh der Grad an effizienter Nutzung des Strahlverengungsphänomens und des Kristallkörper. Um dieses Dilemma aufzulösen, wird der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers vorzugsweise auf einen Winkel von beispielsweise ungefähr 40° eingestellt, bei dem der Äquivalenzwert vergleichsweise groß ist und seine Abhängigkeit von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen vergleichsweise gering ist.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF ist die Abhängigkeit des Äquivalenz-Einfallswinkels bei größerer Wellenlänge der gebeugten Strahlen klei ner. Daher weist das Quellenlicht vorzugsweise eine große Wellenlänge auf und liegt beispielsweise im nahen Infrarot-Bereich.
Ferner verläuft bei dem erfindungsgemäßen AOTF die zweite Fläche des Kristallkörpers vorzugsweise parallel zu der Richtung, in der die Schallwellenenergie fließt. In diesem Fall wird die Form des Kristallköpers derjenigen des Beugeteils, in dem sich die Schallwelle ausbreitet, nahezu gleich, so dass der Nichtbeuge-Teil, das heißt, der unproduktive, für die Ausbreitung der Schallwelle irrelevant Teil, des Kristallkörpers nahezu nichtexistent ist. Daher reduziert sich das Volumen des uniaxialen Kristallmaterials, wobei eine ausreichende Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen erhalten wird.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF ist die Fläche des Kristallkörpers vorzugsweise beschichtet, so dass sich die Durchlässigkeit des Lichts von außerhalb des Kristallkörpers in den Kristallkörper verbessern sollte.
KURZBESCHREIBUNG DER ZEICHNUNGEN
Diese und weitere Aufgaben und Merkmale der vorliegenden Erfindung werden anhand der folgenden Beschreibung mit Bezug auf die beiliegenden Zeichnungen, in denen gleiche Teile mit den gleichen Bezugszeichen bezeichnet sind, offensichtlich. Es zeigen:
1 eine schematische Darstellung der Systemkonfiguration eines erfindungsgemäßen AOTF;
2 das Strahlverengungsphänomen, bei dem, wenn bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ mit konischer Form und kreisförmigem Querschnitt nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, der Querschnitt des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper elliptisch wird;
3 eine Darstellung der Beziehung zwischen den Vektoren der optischen einfallenden Welle, den Vektoren der optischen gebeugten Welle und dem Schallwellenvektor in dem Kristallkörper in einem polaren Koordinatensystem;
4 eine schematische Darstellung eines dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft;
5 eine schematische Darstellung eines erfindungsgemäßen AOTF, bei dem bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft;
6 den Beugungszustand bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft;
7 den Beugungszustand bei dem erfindungsgemäßen AOTF, bei dem der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft;
8 den Beugungszustand bei dem erfindungsgemäßen AOTF, bei dem der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft und der Quellenlicht-Einfallswinkel ein Äquivalenzwert ist;
9 eine grafische Darstellung der verengten Winkelöffnung des Quellen-Lichtstrahls in dem Kristallkörper, die von dem Quellenlicht-Einfallswinkel abhängig ist, wobei die Winkelöffnung des Quellen-Lichtstrahls ein Parameter ist;
10 eine grafische Darstellung der verengten Winkelöffnung des Quellen-Lichtstrahls in dem Kristallkörper, die von dem Quellenlicht-Einfallswinkel abhängig ist, wobei der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers ein Parameter ist;
11 eine grafische Darstellung der Quellenlicht-Brechungswinkel des ordentlichen Strahls und des außerordentlichen Strahls in dem Kristallkörper, die von dem Quellenlicht-Einfallswinkel abhängig sind, wobei die optische Wellenlänge und der Polarisationszustand Parameter sind;
12 eine grafische Darstellung der Abweichung des Äquivalenzwerts des Quellenlicht-Einfallswinkels in Abhängigkeit von der optischen Wellenlänge, dem Oberflächenwinkel des Kristallkörpers und dem Quellenlicht-Einfallswinkel; und
13 eine grafische Darstellung der Abweichung des Äquivalenzwerts des Quellenlicht-Einfallswinkels in Abhängigkeit von dem Oberflächenwinkel des Kristallkörpers bei unterschiedlichen Berechnungsverfahren und optischen Wellenlängen.
DETAILLIERTE BESCHREIBUNG DER BEVORZUGTEN AUSFÜHRUNGSFORM
Eine bevorzugte Ausführungsform der vorliegenden Erfindung wird nachstehend mit Bezug auf die beiliegenden Zeichnungen beschrieben.
Gemäß 1 ist bei einem erfindungsgemäßen akustooptischen abstimmbaren Filter (AOTF) ein Wandler 2, der eine Schallwelle in einen Kristallkörper 1 (AOTF-Zelle), der von einem TeO₂-Kristall gebildet ist, einbringt (einstrahlt), mit einem Ende (unteren Ende) des Kristallkörpers 1 verbunden (verbondet), und ein Absorber 3, der die Schallwelle, die sich in dem Kristallkörper 1 ausbreitet, wie durch den Pfeil A₁ gezeigt, absorbiert, ist mit dem anderen Ende (oberen Ende) des Kristallkörpers 1 verbunden (verbondet). Der Wandler 2 wird von einem von einer Steuereinheit 5 gesteuerten abstimmbaren Schallwellentreiber 4 angesteuert. Der Wandler 2 kann eine Schallwelle mit beliebiger Frequenz erzeugen.
Ein Quellen-Lichtstrahl (einfallender Lichtstrahl) L₁, der aus Weißlicht mit einer großen Bandbreite gebildet ist, wird von einer Lichtquelle 6 auf eine Seite (linke Seite) des Kristallkörpers 1 gestrahlt. Der Quellen-Lichtstrahl L₁ wird in der Zeit, in der er den Kristallkörper 1 durchläuft, in einen Strahl L₂ 0. Ordnung, einen gebeugten ordentlichen Strahl L₃ (+1. Ordnung) und einen gebeugten außerordentlichen Strahl L₄ (–1. Ordnung) aufgeteilt. Hierbei ist der Strahl L₂ 0. Ordnung von einem monochromatischen Licht mit großer Bandbreite und einem im Wesentlichen gleichen Spektrum wie dem des Quellen-Lichtstrahls L₁ gebildet, das heißt, dem durch Eliminieren des gebeugten ordentlichen Strahls L₃ und des gebeugten außerordentlichen Strahls L₄ aus dem Quellen-Lichtstrahl L₄ erhaltenen. Der gebeugte ordentliche Strahl L₃ und der gebeugte außerordentliche Strahl L₄ sind jeweils von monochromatischem Licht mit Wellenlängen λ_i und λ_i' gebildet und durch Primärbeugung von dem Quellen-Lichtstrahl L₁ abgetrennt worden.
Der Grund, warum die beiden gebeugten Strahlen L₃ und L₄ durch Beugung in dem Kristallkörper 1 aus dem Quellen-Lichtstrahl L₁ erzeugt werden, ist bekannt, so dass hier keine detaillierte Beschreibung gegeben wird. Wenn sich die Schallwelle in dem Kristallkörper 1 ausbreitet, wie von dem Pfeil A₁ gezeigt, wird das Kristallgitter des TeO₂ durch die Schallwelle derart verzerrt, dass das verzerrte Gitter als Beugungsgitter fungiert. Folglich werden Wellenlängenkomponenten, die der Schallfrequenz des Quellen-Lichtstrahls L₁ entspricht, derart gebeugt, dass die monochromatischen gebeugten Strahlen L₃ und L₄ auftreten und in von dem Weg des Strahls L₂ 0. Ordnung unterschiedliche Richtungen laufen. In diesem Fall wird der gebeugte ordentliche Strahl L₃ aus dem einfallenden außerordentlichen Strahl des Quellen-Lichtstrahls L₁ erhalten, und der gebeugte außerordentliche Strahl L₄ wird aus dem einfallenden ordentlichen Strahl des Quellen-Lichtstrahls L₁ erhalten.
Dieses Beugungsphänomen wird auch mittels der Quantentheorie erläutert. Gemäß der Quantentheorie wird eine Schallwelle als Phonone bezeichnete Partikel betrachtet, die einen Impuls oder eine Energie aufweisen, der/die ihrer Frequenz entspricht. Der auftreffende außerordentliche Strahl und der auftreffende ordentliche Strahl werden als Photone betrachtet, die einen Impuls oder eine Energie aufweisen, der/die ihren Frequenzen (oder Wellenlängen) entspricht. Photone können durch Vereinigung mit Phononen oder Ausstoßen von Phononen in einem Energieerhaltungs- oder Impulserhaltungsbereich neue Photone bilden. Daher kollidieren die Photone in dem einfallenden ordentlichen Strahl und vereinigen sich mit Phononen in dem Kristallkörper 1, damit daraus neue Photone mit einer neuen Richtung entstehen, die den gebeugten außerordentlichen Strahl bilden. Andererseits stoßen die Photone in dem auftreffenden außerordentlichen Strahl Phonone aus, damit neue Photone mit einer neuen Richtung entstehen, die den gebeugten ordentlichen Strahl bilden.
Wie oben beschrieben, wird bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF die Intensität des gebeugten ordentlichen Strahls gemessen, um die Spektrometrie des Quellen-Lichtstrahls durchzuführen, das heißt, um das Spektrum des Quellen-Lichtstrahls zu erhalten, wobei die Schallfrequenz variiert. Es gibt jedoch dahingehend ein Problem, dass eine genaue Spektrometrie nicht durchgeführt werden kann, wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls niedrig ist oder wenn die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist. Ferner besteht dahingehend ein Problem, dass die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen nur dann erhalten werden kann, wenn das Volumen des verwendeten uniaxialen Kristallmaterials in unverhältnismäßiger Weise vergrößert wird.
Im Gegensatz dazu wird bei dem erfindungsgemäßen AOTF die Spektrometrie durch Anwendung des folgenden Verfahrens durchgeführt, so dass die Spektrometrie mit hoher Genauigkeit erfolgen kann, selbst wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls niedrig ist oder selbst wenn die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist. Ferner kann die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen ohne unverhältnismäßige Vergrößerung des verwendeten uniaxialen Kristallmaterials erhalten werden. Nachstehend wird eine Basisstruktur des erfindungsgemäßen AOTF beschrieben.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF wird bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ mit einer vorbestimmten Winkelöffnung bei einem vorbestimmten Quellenlicht-Einfallswinkel zwischen mehr als 0° und weniger als 90° nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft. Hierbei liegt die optische Achse des Quellen-Lichtstrahls auf der von der optischen Achse des Kristallkörpers und der zu der zweiten Fläche des Kristallkörpers verlaufenden Normalen bestimmten Ebene, und der Quellenlicht-Einfallswinkel ist als der Winkel zwischen der zu der zweiten Kristallfläche verlaufenden Normalen und der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls L₁ definiert. In diesem Fall wird bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ mit konischer Form und kreisförmigem Querschnitt nicht rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft. Dann tritt das Strahlverengungsphänomen auf, so dass der Querschnitt in einer vorbestimmten Richtung in dem Kristallkörper 1 reduziert und somit elliptisch wird.
2 zeigt schematisch das Strahlverengungsphänomen, aufgrund dessen der Querschnitt des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper elliptisch wird, wenn bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ mit konischer Form und kreisförmigen Querschnitt nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft. Das Strahlverengungsphänomen tritt auf, weil der Brechungsindex in der parallel zu dem Blatt verlaufenden Richtung und der Brechungsindex in der normal zu dem Blatt verlaufenden Richtung unterschiedlich sind, so dass sich der Durchmesser des Querschnitts auf der Seite (die von der optischen Achse des Kristallkörpers und der zu der zweiten Kristallkörperfläche verlaufenden Normalen bestimmte Ebene) und der Durchmesser des rechtwinklig zu der Seite verlaufenden Querschnitts bei unterschiedlichen Verhältnissen verändern. In 2 bezeichnet θ₁ den Quellenlicht-Einfallswinkel, das heißt, den Winkel zwischen der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls L₁ und der zu der zweiten Kristallkörperfläche verlaufenden Normalen N; θ₂ bezeichnet den Winkel zwischen der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper und der zu der zweiten Kristallkörperfläche verlaufenden Normalen N. Der Winkel θ₂ wird nachstehend als Quellenlicht-Brechungswinkel bezeichnet. Ferner bezeichnen die Winkel 2θd₁ und 2θd₂ den Konvergenzwinkel des Quellen-Lichtstrahls L₁ bzw. den Divergenzwinkel des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper. Ferner sind n₁ und n₂ die Beugungsindexe der Luft bzw. des Kristallkörpers 1.
Gemäß 2 wird, wenn bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ aus der Luft auf den Kristallkörper 1 auftrifft, der Divergenzwinkel des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper kleiner als der Konvergenzwinkel des Quellen-Lichtstrahls L₁ außerhalb des Kristallkörpers 1. Die Winkelöffnung des Querschnitts des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper ist von dem Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁, dem Polarisationszustand des Strahls (des ordentlichen Strahls oder des außerordentlichen Strahls) und der Wellenlänge des Lichts abhängig, das heißt, die Winkelöffnung ist eine Funktion dieser Parameter. Die Winkelöffnung des Quellen-Lichtstrahls in dem Kristallkörper verkleinert sich, wenn sich der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ vergrößert (siehe 9). Ferner verkleinert sich die Winkelöffnung allmählich, wenn sich der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers θ_s vergrößert (siehe 10). Hierbei ist der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers als der Winkel zwischen der zu der zweiten Kristallfläche verlaufenden Normalen und der optischen Achse des Kristallkörpers definiert. Die eigentliche Winkelöffnung des Quellen-Lichtstrahls L₁ vergrößert sich, wenn sich der Grad der Verengung des Quellen-Lichtstrahls in dem Kristallkörper vergrößert. Durch Anwendung des Strahlverengungsphänomens kann die Empfangs- Winkelöffnung des Kristallkörpers in dem AOTF vergrößert werden und somit kann die Menge an gesammeltem Licht erhöht werden. Daher kann eine Spektrometrie mit großer Genauigkeit durchgeführt werden, selbst wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls niedrig ist oder selbst wenn die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist.
3 zeigt die Positionsbeziehung bezüglich der Lichtstrahlen und Schallwellen hinsichtlich der Größen und Winkel der Wellenvektoren. Gemäß 3 ist der Vektor K_i der Vektor der optischen Welle des Quellen-Lichtstrahls L₁. Der Vektor K_io ist der Vektor der optischen Welle des ordentlichen Strahls in dem Quellen-Lichtstrahl L₁' in dem Kristallkörper. Der Vektor K_ie ist der Vektor der optischen Welle des außerordentlichen Strahls in dem Quellen-Lichtstrahl L₁' in dem Kristallkörper. Die Winkel θ_io und θ_ie sind die Winkel der Vektoren der optischen Welle K_io und K_ie. Der Winkel θ₁ ist der Quellenlicht-Einfallswinkel, und der Winkel θ_s ist der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers.
Ferner wird bei dem erfindungsgemäßen AOTF bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft. Daher wird bei adäquater Einstellung des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁, anders als bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, kein Nichtbeuge-Teil benötigt, um zu bewirken, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ rechtwinklig auftrifft. Das heißt, es ist nur erforderlich, die Form des Kristallkörpers 1 etwas größer auszubilden als denjenigen Teil, in dem sich die Schallwelle ausbreitet. Daher ist der Nichtbeuge-Teil, das heißt, der unproduktive, für die Ausbreitung der Schallwelle irrelevante Teil, nahezu nichtexistent. Somit kann eine ausreichende Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen ohne wesentliche Vergrößerung des Volumens des verwendeten Kristallmaterials erhalten werden. Daher erhöht sich der Grad an effizienter Nutzung des Kristallmaterials, so dass ein AOTF mit hoher spektraler Auflösung bei niedrigen Kosten erhalten werden kann.
Der Grund für die Erhöhung des Grads an effizienter Nutzung des Kristallkörpers wird nachstehend beschrieben. 4 zeigt eine schematische Darstellung eines dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft. 5 zeigt eine schematische Darstellung eines erfindungsgemäßen AOTF, bei dem bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft.
Gemäß 4 tritt, wenn bewirkt wird, dass eine Schallwelle auf die erste Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, die Richtung, in der sich die Phase der Schallwelle verändert (Richtung V_p der Phasengeschwindigkeit) und die Richtung auf, in der die Energie der Schallwelle fließt (Richtung V_g der Gruppengeschwindigkeit). Diese beiden Richtungen unterscheiden sich voneinander. Hierbei muss die erste Fläche des Kristallkörpers 1 rechtwinklig zu der Richtung der Schallwellen-Phasengeschwindigkeit verlaufen. Daher wird bei dem AOTF, wenn die Richtung V_p der Phasengeschwindigkeit eingestellt ist, der Winkel der ersten Fläche des Kristallkörpers 1 bestimmt und somit wird die Richtung V_g der Gruppengeschwindigkeit ebenfalls bestimmt.
Gemäß 4 repräsentiert das Viereck AECF die Form des Kristallkörpers 1. Das Viereck ABCD repräsentiert den Beugeteil, in dem sich die Schallwelle ausbreitet. Das Dreieck BEC repräsentiert einen ersten Nichtbeuge-Teil zum Bewirken, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft. Das Dreieck ADF repräsentiert einen zweiten Nichtbeuge-Teil zum Bewirken, dass die der zweiten optischen Einfallsfläche gegenüberliegende Fläche parallel zu dieser Fläche verläuft. Ferner repräsentieren die Vektoren K_i, K_d, K_a den Vektor der einfallenden Lichtwelle, den Vektor der gebeugten Lichtwelle bzw. den Schallwellenvektor.
In diesem Kristallkörper 1 tritt, wenn der Energiefluss der Schallwelle mit einem Ende des Kristallkörpers kollidiert, das heißt, wenn der Rand EC oder AF des Vierecks AECF das Viereck ABCD schneidet, eine reflektierte Welle der Schallwelle auf, so dass die Spektralleistung des AOTF durch die reflektierte Welle verringert wird. Daher ist es erforderlich, dass das Viereck ABCD innerhalb des Vierecks AECF liegt. Wenn sich beispielsweise der Rand EC an der von der gestrichelten Line E'C' angezeigten Position befindet, wird die Schallwelle an dem Ende des Kristallkörpers 1, der durch den Rand GC' repräsentiert ist, derart reflektiert, dass sich die Spektralleistung verringert.
Folglich wird bei einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft, die Form des Kristallkörpers 1 wie folgt bestimmt:

(1) Der Winkel θ_i des Vektors der optischen einfallenden Welle (Winkel zwischen der optischen Achse des Kristallkörpers und der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls) wird zum Erfüllen vorbestimmter Beugungsbedingungen wird. Dann wird der Winkel θ_a des Schallwellenvektors (Winkel zwischen der optischen Achse des Kristallkörpers und der Schallwelle) berechnet.
(2) Die Richtung des Rands AE auf der ersten Schallwellen-Auftrefffläche wird anhand von θ_a ermittelt, und die Richtung des Rands EC auf der zweiten Fläche des Kristallkörpers wird anhand von θ_i ermittelt.
(3) Der Winkel zwischen der Richtung V_p der Phasengeschwindigkeit und der Richtung V_g der Gruppengeschwindigkeit wird ermittelt.
(4) Die Breite der Schallwelle (Länge des Rands AB) und die Länge der zweiten Fläche des Kristallkörpers (Länge des Rands EC) werden derart berechnet, dass die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen einen Sollwert erreichen sollten. Dann wird die Länge des Rands BE in dem ersten Nichtbeuge-Teil erhalten. Es wird bewirkt, dass der Rand AF in dem zweiten Nichtbeuge-Teil parallel zu dem Rand EC verläuft. Auf diese Weise wird das die Form des Kristallkörpers 1 repräsentierend Viereck AECF bestimmt.

Bei dem in 4 gezeigten, dem Stand der Technik entsprechenden AOTF breitet sich die Schallwelle in der Richtung V_g der Gruppengeschwindigkeit über die Breite der Länge des Rands AB aus. Daher breitet sich die Schallwelle in dem von dem Viereck ABCD repräsentierten Teil aus. Somit repräsentiert das Viereck ABCD den Beugeteil. Die von den Dreiecken BEC und ADF repräsentierten ersten und zweiten Nichtbeuge-Teile sind jedoch unproduktive Teile, die für die Ausbreitung der Schallwelle irrelevant sind. Daher nehmen bei dem Kristallkörper 1 des dem Stand der Technik entsprechenden AOTF die unproduktiven Teile einen wesentlichen Teil des Kristallkörpers ein.
Andererseits wird bei dem erfindungsgemäßen AOTF bewirkt, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, wie in 5 gezeigt. Daher ist der Nichtbeuge-Teil nicht erforderlich. In diesem Fall kann der optische Einfallswinkel θ₁ willkürlich eingestellt werden. Somit ist der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ derart eingestellt, dass ein Sollwinkel des Vektors der optischen einfallenden Welle erhalten werden sollte. Insbesondere werden die Form des Kristallkörpers 1 und der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ wie folgt bestimmt:

(1) Die Beziehung zwischen dem Oberflächenwinkel θ_s des Kristallkörpers und dem Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ wird berechnet, um vorbestimmte Beugungsbedingungen zu erfüllen. Dann wird der Winkel θ_a des Schallwellenvektors berechnet.
(2) Die Richtung des Rands AB auf der ersten Schallwellen-Auftrefffläche wird anhand von θ_a ermittelt.
(3) Der Winkel zwischen der Richtung V_p der Phasengeschwindigkeit und der Richtung V_g der Gruppengeschwindigkeit wird ermittelt.
(4) Die Richtung des Rands BC auf dem Kristallkörper wird anhand von V_g ermittelt.
(5) Die Breite der Schallwelle (Länge des Rands AB) und die Länge der zweiten Fläche des Kristallkörpers (Länge des Rands BC) werden derart berechnet, dass die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen einen Sollwert erreichen sollten. Dann wird die Länge des Rands BE in dem ersten Nichtbeuge-Teil erhalten. Es wird bewirkt, dass der Rand AD auf der der zweiten optischen Auftrefffläche gegenüberliegenden Fläche parallel zu dem Rand BC verläuft. Auf diese Weise wird das die Form des Kristallkörpers 1 repräsentierend Viereck AECF bestimmt.
(6) Der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ wird durch Bestimmen des Werts des Oberflächenwinkels θ_s unter Berücksichtigung der Abhängigkeit von der Wellenlänge, dem Brewsterschen Winkel und den Auswirkungen auf das Strahlverengungsphänomen ermittelt.

Bei dem in 5 dargestellten erfindungsgemäßen AOTF breitet sich die Schallwelle in nahezu dem gesamten Teil (durch das Vierecke ABCD repräsentiert) des Kristallkörpers 1 aus, und der Nichtbeuge-Teil, das heißt, der unproduktive Teil, ist im Wesentlichen nichtexistent. Daher kann die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen auf adäquate Weise ohne unverhältnismäßige Vergrößerung des Nutzvolumens des uniaxialen Kristallmaterials erreicht werden. Somit erhöht sich der Grad an effizienter Nutzung des Kristallkörpers 1, und es kann ein AOTF mit hoher Auflösung bei niedrigen Kosten erhalten werden.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF ist der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ vorzugsweise auf einen Äquivalenzwert eingestellt, bei dem die Wellenlänge des gebeugten ordentlichen Strahls und die Wellenlänge des gebeugten außerordentlichen Strahls nahezu identisch werden. Wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ auf den Äquivalenzwert eingestellt ist, kann die Empfänger-Winkelöffnung weiter derart vergrößert werden, dass die Menge an gesammeltem Licht in dem Kristallkörper 1 weiter vergrößert wird und die Genauigkeit der Spektrometrie weiter verbessert wird.
In diesem Fall ist der Winkel θ₁ der zweiten Fläche des Kristallkörpers vorzugsweise auf einen Bereich von beispielsweise ungefähr 40° eingestellt, bei dem der Äquivalenzwert groß ist und seine Abhängigkeit von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen klein ist. Wenn der Winkel θ_s der Kristallkörperfläche klein ist, vergrößert sich die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen, wobei sich der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ vergrößert. Daher kann in diesem Fall nicht bewirkt werden, dass die Wellenlänge des gebeugten ordentlichen Strahls und die Wellenlänge des gebeugten außerordentlichen Strahls in einem großen Bereich identisch werden, während das Strahlverengungsphänomen und der Grad an effizienter Nutzung des Kristallkörpers verbessert werden. Andererseits verkleinert sich, wenn der Winkel θ_s der Kristallkörperfläche groß ist, der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁, während sich die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen verkleinert. Somit verringern sich in diesem Fall das Strahlverengungsphänomen und der Grad an effizienter Nutzung des Kristallkörpers, wobei bewirkt werden kann, dass die Wellenlänge des gebeugten ordentlichen Strahls und die Wellenlänge des gebeugten außerordentlichen Strahls in einem großen Bereich identisch werden. Daher ist der Winkel θ_s der Kristallkörperfläche vorzugsweise in einem Bereich von beispielsweise ungefähr 40° eingestellt, bei dem der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels vergleichsweise groß ist und seine Abhängigkeit von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen vergleichsweise klein ist.
Bei dem erfindungsgemäßen AOTF verringert sich die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge der gebeugten Strahlen, wenn die Wellenlänge der gebeugten Strahlen länger wird. Daher handelt es sich bei dem Quellenlicht vorzugsweise um Licht mit langer Wellenlänge, beispielsweise um Strahlen im nahen Infrarot-Bereich.
Wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ auf den Äquivalenzwert eingestellt ist, werden die Wellenlänge λ_i des gebeugten ordentlichen Strahls L₃ und die Wellenlänge λ_i' des gebeugten außerordentlichen Strahls L₄, die von dem von der Lichtquelle 6 auf den Kristallkörper gestrahlten Quellen-Lichtstrahl L₁, getrennt sind, im Wesentlichen identisch. Daher kann, wenn der gebeugte ordentliche Strahl L₃ und der gebeugte außerordentliche Strahl L₄ einander überlagern, um einen überlagerten gebeugten Strahl zu bilden, und wenn die Intensität des überlagerten gebeugten Strahls detektiert wird, die Spektrometrie mit hoher Genauigkeit durchgeführt werden, selbst wenn die Intensität des Quellen-Lichtstrahls niedrig ist oder selbst wenn die Intensität der Komponenten des Quellen-Lichtstrahls in einem Wellenlängenbereich niedrig ist. Hierbei wird die Intensität des überlagerten gebeugten Strahls kontinuierlich oder diskret gemessen, wobei die Frequenz der auf den Kristallkörper 1 aufgebrachten Schallwelle von dem Wandler 2 variiert wird.
Mathematische Verfahren oder Analysetechniken, die zum Konstruieren des erfindungsgemäßen AOTF angewendet werden, werden nachstehend mit Beschreibung der tatsächlichen Verarbeitung und Ergebnissen detailliert dargelegt. Bei einem AOTF, bei dem der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ durch Anwendung dieser Verfahren bestimmt wird, wird davon ausgegangen, dass die Empfangs-Winkelöffnung aufgrund des Strahlverengungsphänomens des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper um mehrere Zehn Prozent größer ist als der optische Wert eines dem Stand der Technik entsprechenden AOTF.
<MATHEMATISCHE FORMULIERUNG DES ZUSTANDS ODER VERHALTENS DES AOTF>
Als erstes wird der Zustand oder das Verhalten des dem Stand der Technik entsprechenden AOTF durch mehrere Modellgleichungen mit Bezug auf 3, 6, 7, 8 repräsentiert. 6 zeigt den Beugungszustand in einem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem der Quellen-Lichtstrahl rechtwinklig auf eine zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft. 7, 8 zeigen den Beugungszustand in dem dem Stand der Technik entsprechenden AOTF, bei dem der Quellen-Lichtstrahl nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers auftrifft. In diesen Figuren sind die Querschnitte W₁, W₂ der Wellenvektorflächen als Kreis bzw. Ellipse beschrieben. Die Z-Achse, die auch die Polarachse eines polaren Koordinatensystems ist, repräsentiert die [001] optische Achse des uniaxialen Kristalls. Es besteht ein Spalt δ zwischen den Wellenvektorflächen.
In diesen Figuren ist der Vektor K_i der Wellenvektor des Quellen-Lichtstrahls mit dem Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁. Der Vektor K_ie ist der Wellenvektor des einfallenden außerordentlichen Strahls, der den Winkel θ_ie mit der optischen Achse des Kristallkörpers bildet; K_io ist der Wellenvektor des einfallenden ordentlichen Strahls, der den Winkel θ_io mit der optischen Achse des Kristallkörpers bildet. Der Vektor K_de ist der Wellenvektor des gebeugten außerordentlichen Strahls, der den Winkel θ_de mit der optischen Achse des Kristallkörpers bildet; K_do ist der Wellenvektor des gebeugten ordentlichen Strahls, der den Winkel θ_do mit der optischen Achse des Kristallkörpers bildet. Die Vektoren K_aeo und K_aoe sind die Schallwellenvektoren, die die Winkel θ_aeo bzw. θ_aoe mit der optischen Achse des Kristallkörpers bilden. Hierbei wird der durch K_do repräsentierte gebeugte ordentliche Strahl durch die Interaktion der von K_aeo repräsentierten Schallwelle und dem durch K_ie repräsentierten einfallenden außerordentlichen Strahl erzeugt. Auf im Wesentlichen gleiche Weise wird der von K_de repräsentierte gebeugte außerordentliche Strahl durch die Interaktion der durch K_aoe repräsentierten Schallwelle und des durch K_io repräsentierten einfallenden ordentlichen Strahls erzeugt.
<BRECHUNGSINDEX-FLÄCHEN DES KRISTALLKÖRPERS>
Es sei angenommen, dass die Wellenlänge des monochromatischen einfallenden außerordentlichen Strahls und des einfallenden ordentlichen Strahls λ ist. Die Brechungsindex-Fläche für den außerordentlichen Strahl wird von der Ellipse 1/nie 2 = cos2θie/[(1 + δ)2no 2(λ)] + sin2θie/ne 2(λ)repräsentiert. Ferner wird die Brechungsindex-Fläche für den ordentlichen Strahl durch die Ellipse 1/nio 2 = cos2θio/[(1 – δ)2no 2(λ)] + sin2θio/no 2(λ)repräsentiert. Daher gilt nie = nie(θie, λ) = {cos2θie/[(1 + δ)no 2(λ)] + sin2θie/ne 2(λ)}–1/2 (1) nio = nio (θio, λ) = {cos2θio/[(1 – δ)2no 2(λ)] + sin2θio/no 2(λ)}–1/2 (2)
In den Gleichungen (1) und (2) bezeichnet das Suffix ie den einfallenden außerordentlichen Strahl und bezeichnet das Suffix io den einfallenden ordentlichen Strahl. Gemäß 3 sind θ_ie und θ_io die Winkel zwischen der optischen Achse des Kristallkörpers und dem außerordentlichen Wellenvektor bzw. dem ordentlichen Wellenvektor. Die Brechungsindexe n_e(λ) und n_o(λ) werden anhand der folgenden Gleichungen (3) und (4) bestimmt, die die Dispersions-Gleichungen für TeO₂ sind. ne 2(λ) = 1 + 2,8525λ2/(λ2 – 0,13422) + 1,5141λ2/(λ2 – 0,26312) (3) no 2(λ) = 1 + 2,5844λ2/(λ2 – 0,13422) + 1,1557λ2/(λ2 – 0,26382) (4)
Ferner wird der Spalt δ durch die folgende Gleichung (5) ausgedrückt, die auf Warner et al. zurückzuführen ist. δ(λ) = [nie(0, λ) – nio(0, λ)]/2no(λ) ≈ 4,55 × 10–4 (5)
<DAS STRAHLVERENGUNGSPHÄNOMEN IN DEM KRISTALLKÖRPER>
Die Erfinder der vorliegenden Erfindung haben das Strahlverengungsphänomen in dem Kristallkörper in dem Fall untersucht, in dem die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 nicht rechtwinklig zu dem Quellen-Lichtstrahl L₁ verläuft. 2 zeigt das Strahlverengungsphänomen, bei dem, wenn bewirkt wird, dass der Quellen-Lichtstrahl L₁ mit konischer Form und kreisförmigem Querschnitt nichtrechtwinklig auf die zweiten Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, der Querschnitt des Quellen-Lichtstrahls L₁' in dem Kristallkörper elliptisch wird. Dieses Strahlverengungsphänomen tritt auf, weil der Brechungsindex in der parallel zu dem Blatt verlaufenden Richtung und der Brechungsindex in der normal zu dem Blatt verlaufenden Richtung unterschiedlich sind, so dass sich der Durchmesser des Querschnitts auf der Seite und der Durchmesser des rechtwinklig zu dem Blatt verlaufenden Querschnitts bei unterschiedlichen Verhältnissen verändern.
Unter Verwendung der verschiedenen in 3 gezeigten Winkel kann das Strahlverengungsphänomen durch die Beziehungen bezüglich der Winkel für monochromatisches Licht beschrieben werden. Die Beziehungen bezüglich der Winkel auf der Seite werden durch die folgenden Gleichungen (6) und (7) ausgedrückt. Die Beziehungen bezüglich des Winkels auf der von der optischen Achse des Quellen-Lichtstrahls L₁ und der zu der Seite verlaufenden Normalen bestimmten Ebene werden durch die folgenden Gleichungen (8) und (9) ausgedrückt.
Hierbei ist θ₁ der Einfallswinkel eines Strahls, des Quellen-Lichtstrahls L₁, auf der Seite. Der Winkel θ_p1 ist der Einfallswinkel eines Strahls, des Quellen-Lichtstrahls L₁, auf der von der optischen Achse des Strahls L₁ und der zu der Seite verlaufenden Normalen bestimmten Ebene; θ_p2o und θ_p2e sind die Quellenlicht-Brechungswinkel des ordentlichen Strahls bzw. des außerordentlichen Strahls auf dieser Ebene in dem Kristallkörper. Die Winkel θ_io und θ_ie sind die Winkel zwischen der optischen Achse des Kristallkörpers und dem ordentlichen Strahl bzw. dem außerordentlichen Strahl, die durch Brechung von dem entsprechenden Strahl des Quellen-Lichtstrahls L₁ in dem Kristallkörper getrennt sind. n_ie(θ_ie, λ) und n_io(θ_io, λ) werden durch die Gleichungen (1) und (2) ermittelt. θ_s ist der Oberflächenwinkel des Kristallkör pers 1. Es sei angemerkt, dass in (6) und (7) θ_io – θ_s und θ_ie – θ_s Quellenlicht-Brechungswinkel für die Strahlen auf der Seite sind. Das Verhalten der Strahlen auf der rechtwinklig zu der Seite verlaufenden Ebene hat keine großen Auswirkungen auf die Leistung des AOTF, so dass es nachstehend nicht beschrieben wird. Es gibt keine analytischen Lösungen für die Gleichungen (6), (7), (8), (9). 9 bis 11 zeigen Ergebnisse der numerischen Lösungen von (6) und (7).
<BERECHNUNGSERGEBNISSE>
Gemäß 9 und 10 verkleinert sich die Winkelöffnung eines konischen Strahls in dem Kristallkörper, wenn sich der Quellenlicht-Einfallswinkel vergrößert. In diesen Figuren ist θ_d1 die Hälfte des Konvergenzwinkels des Quellen-Lichtstrahls L₁ in der Luft. Die Winkel θ_d2o θ_d2e sind Hälften der Divergenzwinkel des ordentlichen Strahls bzw. des außerordentlichen Strahls in dem Kristallkörper. Gemäß 10 hat, wenn der Quellenlicht-Einfallswinkels sehr groß ist, der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers keine großen Auswirkungen auf das Strahlverengungsphänomen. Gemäß 11 werden, wenn der Quellen-Lichtstrahl L₁ nicht rechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, der ordentliche Strahl und der außerordentliche Strahl voneinander getrennt.

(a) Der Reflexionsgrad der Polarisationskomponente des Quellen-Lichtstrahls L₁ auf der Seite wird beim Brewsterschen Winkel 0, so dass er insgesamt als gebrochener Strahl in den Kristallkörper 1 eintritt, und der Reflexionsgrad vergrößert sich bei größerem Winkel. Andererseits treten bei dem Reflexionsgrad der Polarisationskomponente des normal zu der Seite verlaufenden Quellen-Lichtstrahls L₁ keine Probleme mit dem Brewsterschen Winkel auf. Wenn jedoch der Einfallswinkel zu groß ist, wird der Reflexionsgrad derart hoch, dass ein Verlust aufgrund des Reflexionsgrads groß wird, selbst wenn die Fläche des Kristallkörpers beschichtet ist. Da der Brewstersche Winkel bei einem TeO₂-Kristall ungefähr 66° beträgt, wird der Quellenlicht- Einfallswinkel vorzugsweise auf einen Winkel von weniger als 60° eingestellt, um den Reflexionsverlust gegen den Grad des Strahlverengungsphänomens auszugleichen. Daher kann, wenn der Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ auf einen vergleichsweise großen Winkel von beispielsweise 45° eingestellt ist, der Strahl auf 75 % des rechtwinklig einfallenden Strahls verengt werden.
(b) Man betrachte den Fall, in dem die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 rechtwinklig zu dem Quellen-Lichtstrahl L₁ verläuft, wie bei dem in 6 gezeigten AOTF. Wenn der Winkel θ_i des Vektors der optischen einfallenden Welle aus der Impulserhaltungs-Bedingung und der Parallel-Tangens-Bedingung berechnet wird, wird der Winkel θ_a des Schallwellenvektors auf eindeutige Weise aus dem Winkel θ_i des Vektors der optischen einfallenden Welle ermittelt. Wenn beispielsweise θ_i auf 20° eingestellt ist, beträgt θ_a ungefähr 100°. Auf im Wesentlichen gleiche Weise beträgt, wenn θ_i auf 35° eingestellt ist, θ_a ungefähr 105°. Ferner beträgt, wenn θ_i auf den Äquivalenz-Einfallswinkel, bei dem die Wellenlängen der beiden gebeugten Strahlen identisch werden, eingestellt ist, das heißt, wenn θ_i 56° beträgt, θ_a ungefähr 108°.

Bei rechtwinkligem Auftreffen wird gemäß den Berechnungen der Winkel zwischen der zweiten Fläche des Kristallkörpers und der ersten Schallwellen-Auftrefffläche (der Fläche, an der der Wandler 2 angebracht ist) bei den drei oben beschriebenen Beispielen 100°, 110° bzw. 128° groß. Wenn der Winkel zwischen den beiden Flächen wie in diesen Fällen größer als 90° ist, wird entweder die Beugungslänge der Schall- und optischen Wellen zu kurz, oder es wird ein Kristallkörper mit großer Größe zum Erhalten einer erforderlichen Beugungslänge nötig, weil eine größere Beugungslänge für eine höhere spektrale Auflösung erforderlich ist.
Im Gegensatz dazu kann, wenn der Quellen-Lichtstrahl L₁ bei einem AOTF nichtrechtwinklig auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auftrifft, die Empfangs-Winkelöffnung vergrößert werden, und das oben beschriebe ne Problem kann ebenfalls gelöst werden. 7 zeigt den erfindungsgemäßen Kristallkörper 1 (AOTF-Zelle), der auf diese Weise verbessert worden ist.
<ÄQUIVALENZBEDINGUNG BEI NICHTRECHTWINKLIGEM AUFTREFFEN>
8 zeigt das Vektordiagramm zum Bestimmen des Äquivalenzwerts des Quellenlicht-Einfallswinkels. Gemäß 8 trifft der Quellen-Lichtstrahl L1 in der Luft in einem Winkel θ₁ auf die zweite Fläche des Kristallkörpers 1 auf und wird in dem Kristallkörper 1 in einen ordentlichen Strahl und einen außerordentlichen Strahl aufgeteilt. Der ordentliche Strahl und der außerordentliche Strahl in dem Kristallkörper laufen nicht in eine einzige Richtung (kollinear), wie es bei rechtwinkligem Auftreffen der Fall ist. Die Wellenvektoren dieser Strahlen sind mit K_io und K_ie bezeichnet.
Der Vektor K_ie der einfallenden außerordentlichen Welle und der Schallwellenvektor K_aeo erzeugen den Vektor der gebrochenen ordentlichen Welle K_do, und die Impulserhaltung erfordert Kaeo = Kie – Kdo.
Auf im Wesentlichen gleiche Weise erzeugen der Vektor der einfallenden ordentlichen Welle K_io und der Schallwellenvektor K_aoe den Vektor der gebrochenen ordentlichen Welle K_de, und die Impulserhaltung erfordert Kaoe = Kde – Kio.
Bei der Parallel-Tangens-Bedingung werden der Winkel θ_do des Wellenvektors K_do und der Winkel θ_de des Wellenvektors K_de als Funktionen θ_do = θ_do(θ_ie, λ) und θ_de = θ_de(θ_io, λ) erhalten, ausgedrückt durch die folgenden Gleichungen (10) und (11). tanθdo(θie, λ) = {[(1 + δ)no(λ)]/[(1 – δ)ne(λ)]}2·tanθie (10) tanθde(θio, λ) = {[(1 – δ)ne(λ)]/[(1 + δ)no(λ)]}2·tanθio (11)
Daher werden die Brechungsindexe n_do und n_de für den gebrochenen ordentlichen Strahl und den gebrochenen außerordentlichen Strahl gemäß den Gleichungen (1) und (2) ermittelt. ndo = ndo(θie, λ) = {cos2θdo(θie, λ)/[(1 – δ)2no 2(λ)] + sin2θdo(θie, λ)/no 2(λ)}–1/2 (12) nde = nde(θio, λ) = {cos2θde(θio, λ)/[(1 + δ)2no 2(λ)] + sin2θde(δio, λ)/ne 2(λ)}–1/2 (13)
Dann werden aus der Impulserhaltungs-Bedingung der Winkel θ_aeo und die Frequenz f_aeo des Schallwellenvektors K_aeo und der Winkel θ_aoe und die Frequenz f_aoe des Schallwellenvektors k_aoe wie folgt ermittelt. tan(θaeo) = tan[θaeo(θie, λ)]
Hierbei ist V_a die Schallgeschwindigkeit, und λ_o ist die Vakuumwellenlänge der einfallenden und gebeugten Strahlen.
Die Äquivalenzbedingung für nichtrechtwinkliges Auftreffen wird durch Gleichsetzen der Gleichung (14) mit der Gleichung (16) oder durch Gleichsetzen von (15) mit (17) erhalten. Diese Äquivalenzbedingung wird als Beziehung zwischen θ_ie und θ_io bei einer vorgegebenen Wellenlänge λ ausgedrückt. Dann kann unter Anwendung der Gleichungen (6) und (7) der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ als Funktion des Oberflächenwinkels θ_s des Kristallkörpers und der optischen Wellenlänge λ ermittelt werden, wenn der Äquivalenzwert existiert.
Die numerischen Berechnungen nehmen eine beträchtliche Zeit in Anspruch. Die Berechnungsergebnisse zeigen, dass der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels existiert, obwohl die Differenz zwischen dem Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ basierend auf der Bedingung von Schallwellenvektorwinkeln und dem Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ basierend auf der Bedingung von Schallfrequenzen etwas größer wird als die Differenz der Äquivalenz-Einfallswinkel basierend auf den beiden Bedingungen bei rechtwinkligem Auftreffen, bei dem die Äquivalenz-Einfallswinkel ungefähr θ_i = θ_s = 55,9° betragen. 12 und 13 zeigen, wie der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels mit dem Oberflächenwinkel θ_s des Kristallkörpers und der Wellenlänge des Lichts variiert.
Im Folgenden werden die Berechnungsergebnisse zusammengefasst:

(a) gemäß den Berechnungsergebnissen ist die Differenz zwischen dem Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ basierend auf θ_aoe = θ_aeo und dem Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels θ₁ basierend auf f_aoe = f_aeo sehr klein und liegt zwischen 0,025° und 0,09°. Bei rechtwinkli gem Auftreffen liegt die Differenz des Äquivalenz-Einfallswinkel θ_i basierend auf θ_aoe = θ_aeo und dem Äquivalenz-Einfallswinkel θ_i basierend auf f_aoe = f_aeo zwischen 0,048° und 0,063°. Die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge erhöht sich, wenn sich die Wellenlänge verkleinert. Die Differenz der Äquivalenzwerte bei unterschiedlichen Wellenlängen beträgt ungefähr 4,5° im sichtbaren Bereich, so dass der Äquivalentwert in diesem Bereich nicht existiert. Die Differenz des Äquivalenzwerts bei λ = 2,5 μm und bei λ = 1,0 μm beträgt ungefähr 0,1° bis 0,9°. Der Konvergenzwinkel des eigentlichen Quellenlicht-Einfallswinkels ist immer größer als 1°, so dass der Äquivalenzwert im nahen Infrarot-Bereich erhalten wird.
(b) Wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers vergleichsweise klein ist, beispielsweise θ = 35°, vergrößert sich der Äquivalenzwert des nicht-rechtwinkligen Einfallswinkel θ_i. In diesem Fall besteht das Dilemma, dass die Abhängigkeit des Äquivalenzwerts von der Wellenlänge im sichtbaren Bereich groß wird, während der Quellenlichtwinkel in dem Kristallkörper auf 65 % desjenigen bei rechtwinkligem Auftreffen (θ_s = 55,9°) verengt wird. Ferner entsteht, wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers vergleichsweise klein ist, beispielsweise θ_s = 35°, dahingehend ein weiteres Problem, dass sich der Quellenlicht-Einfallswinkel dem Brewsterschen Winkel annähert, wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers kleiner wird.
(c) Wenn der Oberflächenwinkel des Kristallkörpers vergleichsweise groß ist, beispielsweise θ_s = 53°, sind die Vorteile, wie z.B. die Strahlverengung in dem Kristallkörper, die effiziente Nutzung des Kristallkörpers 1 und die einfache Anbringung des Wandlers 2, nicht bemerkenswert.
(d) Folglich wird der Oberflächenwinkel θ_s des Kristallkörpers vorzugsweise auf einen Mittel- oder Kompromisswert eingestellt, beispielsweise auf 40° oder einen ähnlichen Wert. In diesem Fall wird der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkel θ₁ unter Anwendung eines nachstehend beschriebenen vereinfachten Verfahrens grob berechnet. Der Äquivalenz-Einfallswinkel bei rechtwinkligem Auftreffen beträgt 55,9°. Das heißt, dass die opti schen Einfallswinkel θ_io und θ_ie beide ungefähr 55,9° betragen. Daher betragen gemäß 2 und 3 die Quellenlicht-Brechungswinkel sowohl der ordentlichen als auch der außerordentlichen Strahlen ungefähr 55,9° – θ_s. Unter Verwendung der in 11 gezeigten grafischen Darstellung, hat sich herausgestellt, dass die Abszisse, die der Ordinate 55,9° – 40° = 15,9 entspricht, ungefähr 38° aufweist. Daher beträgt der Äquivalenzwert des Quellenlicht-Einfallswinkels ungefähr 38°. Dieser Quellenlicht-Einfallswinkel weist einen guten Abstand zu dem Brewsterschen Winkel auf und bewirkt, dass die Oberflächenbeschichtung ein einfaches Reduzieren des Reflexionsverlustes ermöglicht.

Claims

Akustooptischer abstimmbarer Filter mit einem Kristallkörper (1), der aus einem optisch durchlässigen uniaxialen Kristallmaterial gebildet ist, und mit einer Schallwellenapplikationsvorrichtung (2), die eine Schallwelle mit beliebiger Wellenlänge auf eine erste Fläche des Kristallkörpers aufbringt, wobei ein Quellen-Lichtstrahl (L₁), der von einer Lichtquelle (6) ausgeht und nichtrechtwinklig unter einem Quellenlicht-Einfallswinkel (θ₁) auf eine zweite Fläche des Kristallkörpers (1) auftrifft, innerhalb des Kristallkörpers einen ordentlichen Einfallsstrahl und einen außerordentlichen Einfallsstrahl bewirkt, wobei der Quellenlicht-Einfallswinkel (θ₁) definiert ist als der Winkel zwischen der auf die Kristallfläche verlaufenden Normalen und der Ausbreitungsachse des Quellen-Lichtstrahls (L₁), und die ordentlichen und die außerordentlichen Einfallsstrahlen derart ausgerichtet sind, dass sie die sich in dem Kristallkörper (1) ausbreitende Schallwelle (A₁) in nichtkollinearer Weise derart schneiden, dass das Zusammenwirken der Schallwelle mit dem ordentlichen Einfallsstrahl und dem außerordentlichen Einfallsstrahl einen gebeugten außerordentlichen Strahl (L₄) bzw. einen gebeugten ordentlichen Strahl (L₃) in dem Kristallkörper bewirkt, wobei die Wellenlängen der gebeugten außerordentlichen und ordentlichen Strahlen von der Frequenz der Schallwelle abhängig sind, die Wellenlänge (λ_i) des gebeugten ordentlichen Strahls (L₃) und die Wellenlänge (λ_i') des gebeugten außerordentlichen Strahls (L₄) ungefähr angepasst sind, und das uniaxiale Kristallmaterial Tellurdioxid ist, dadurch gekennzeichnet, dass der Oberflächenwinkel (θ_s) des Kristallkörpers, der definiert ist als der Winkel zwischen der auf die zweite Fläche der Kristallfläche verlaufenden Normalen und der optischen Achse (Z) des Kristallkörpers, derart ausgebildet ist, dass er größer als 35° und kleiner als 53° ist.
Akustooptischer abstimmbarer Filter nach Anspruch 1, bei dem der Quellen-Lichtstrahl (L₁) aus Licht im nahen Infrarot-Bereich besteht.
Akustooptischer abstimmbarer Filter nach einem der Ansprüche 1 bis 2, bei dem die zweite Fläche des Kristallkörpers (1) parallel zu der Richtung (A₁) verläuft, in der die Energie der Schallwelle fließt.
Akustooptischer abstimmbarer Filter nach einem der Ansprüche 1 bis 3, bei dem die zweite Fläche des Kristallkörpers (1) derart beschichtet ist, dass der Kristallkörper (1) eine verbesserte Durchlässigkeit für den Quellen-Lichtstrahl (L₁) hat.